Mo/Au-Schottky-Kontakt auf β-Ga₂O₃-Dünnschicht: Experimentelle & theoretische Einblicke in Rückwärtsbias-Transport und Durchbruchscharakteristiken

Zusammenfassung

Wir untersuchten den Rückwärtsstrom-Emissionsmechanismus der Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrierediode durch temperaturabhängige Strom-Spannungs-(I-V)-Kennlinien von 298 bis 423 K. Die Variation des Rückwärtsstroms mit dem elektrischen Feld zeigt, dass die Schottky-Emission der dominante Ladungstransportmechanismus unter Rückwärtsbias ist und nicht das Frenkel-Poole-Fallen-assistierte Emissionsmodell. Zudem wurde eine Durchbruchsspannung von 300 V in Fluorinert-Umgebung mit einem durchschnittlichen elektrischen Feld von 3 MV/cm in der Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrierediode erzielt. Die Auswirkungen von Oberflächenzuständen auf die elektrische Feldverteilung wurden ebenfalls durch TCAD-Simulation analysiert. Mit zunehmenden negativen Oberflächenladungsdichten verringert sich das Spitzenfeld monoton. Des Weiteren wurde die Schottky-Barrierehöhen-Inhomogenität unter Vorwärtsbias diskutiert.

Hintergrund

Kürzlich hat der ultrawide-Bandgap-Halbleiter β-Ga₂O₃ viel Interesse auf sich gezogen aufgrund seiner exzellenten Eigenschaften: hohe chemische Stabilität, große direkte breite Bandlücke von 4,8–4,9 eV, hohe theoretische Durchbruchsfeldstärke (E_BR) von 8 MV/cm und hoher Baliga'scher Figure-of-Merit von 3400, etwa zehnmal größer als SiC und viermal größer als GaN. Die Kombination all dieser Eigenschaften mit hochwertigen, großflächigen und kosteneffektiven β-Ga₂O₃-Substraten, gewachsen durch Schmelzwachstumstechniken, macht β-Ga₂O₃ zum bevorzugten Material für Hochspannungs- und Hochleistungs-Elektronikanwendungen. Als vielversprechendes elektronisches Bauelement wurden β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden (SBD) mit verschiedenen Anoden-Elektrodenmetallen gefertigt, darunter Cu, Pd, Pt, Au, Ni und TiN, und ihre Vorwärts- und Rückwärts-Elektrischeigenschaften wie spezifischer Ein-Widerstand, I_on/I_off-Verhältnis, Barrierehöhen, Rückwärtsleckstrom und Durchbruchsspannung umfassend untersucht. Inhomogene Schottky-Barrierehöhen und nicht-sättigender Rückwärtsbias-Strom wurden in β-Ga₂O₃-SBDs berichtet, während weit weniger über den Ladungstransportmechanismus unter Rückwärtsbias bekannt war, der für die Durchbruchsspannungserhöhung essenziell ist.

Zudem gibt es keine Untersuchung, die die Emissionsmechanismen des Mo/β-Ga₂O₃-Kontakts analysiert. Falls Fallen oder Defekte im β-Ga₂O₃-Substrat vorhanden sind, wird der Leckstrom dem Frenkel-Poole-Emissionsmodell folgen, und der Rückwärtsstrom ist die Emission von Elektronen aus einem gefangenen Zustand nahe der Metall-Halbleiter-Grenzfläche. Andernfalls wird der Hauptprozess im Rückwärtsstrom von der Schottky-Emission dominiert, bei der Elektronen über die Schottky-Barriere einen Rückwärtsstrom erzeugen. β-Ga₂O₃-Kristall besitzt auch eine einzigartige Eigenschaft: eine große Gitterkonstante von 12,23 Å entlang der [100]-Richtung, die ein leichtes Spalten in dünne Bänder oder Nanomembranen ermöglicht. In dieser Arbeit spalteten wir mechanisch großflächiges β-Ga₂O₃ von einem Substrat mit niedriger Versetzungsdichte ab und wählten zum ersten Mal thermisch stabiles Molybdän (Mo) als Anoden-Elektrodenmetall, um vertikale β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden zu fertigen. Der elektrische Leitungsmechanismus unter Rückwärtsbias wurde im Temperaturbereich 298 bis 423 K diskutiert. Diese Arbeit liefert Einblicke in Ladungstransportmechanismen, die helfen können, Funktionalitäten von β-Ga₂O₃-basierten Bauelementen zu verbessern.

Methoden/Experimentell

Wie in Abb. 1a, b gezeigt, wurde die Schottky-Barrierendiode auf dem β-Ga₂O₃ (100) Film gefertigt, der mechanisch vom Sn-dotierten β-Ga₂O₃-Substrat exfoliert wurde, mit einer Dicke von 15 µm und Elektronenkonzentration von 2 × 10¹⁷ cm⁻³. Wie in Abb. 1d, e dargestellt, wurden die volle Breite bei halber Maximale (FWHM) und der quadratische Mittelwert (RMS) auf 51,9 Bogensekunden bzw. 0,19 nm durch hochauflösende Röntgendiffraktion (HRXRD) und Rasterkraftmikroskopie (AFM) geschätzt. Exzellente Kristallqualität und glatte Oberfläche wurden durch die Messung bestätigt. Nach nasschemischer Reinigung wurde der Ti/Au (20 nm/100 nm) Metallstapel mittels E-Beam-Verdampfung auf der Rückseite abgeschieden, gefolgt von schnellem thermischem Ausglühen (RTA) bei 600 °C für 60 s unter Stickstoffatmosphäre, um den Ohmschen Kontakt zu bilden. Die kreisförmigen Schottky-Anodenelektroden mit 100 µm Durchmesser wurden auf der Vorderseite durch Verdampfung von Mo/Au (40 nm/100 nm) Metallen und Lift-Off-Prozess gebildet. Abbildung 1c zeigt die Struktur des schematischen Querschnitts der β-Ga₂O₃ SBD in dieser Arbeit.

a Sn-dotiertes β-Ga₂O₃-Substrat mit 300 µm Dicke. b Schottky-Anodenelektroden auf der Vorderseite mit 100 µm Durchmesser. c Struktur des schematischen Querschnitts der β-Ga₂O₃ SBD. d XRD-Rocking-Kurve und e AFM-Bild der β-Ga₂O₃-Driftschicht, mechanisch exfoliiert vom (100) β-Ga₂O₃-Substrat.

Ergebnisse und Diskussion

Die Strom-Spannungs-(I-V)-Kennlinien der Au/Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden wurden mit einem Keithley 4200 Halbleitercharakterisierungssystem zwischen 298 und 423 K untersucht. Wie in Abb. 2a gezeigt, beträgt das I_on/I_off-Verhältnis bei 298 K nahezu 10¹⁰, was ein gutes Gleichricherverhalten anzeigt. Für den Vorwärtsbias von 0,1 bis 0,7 V sind die halblogarithmischen I-V-Kurven fast linear und zeigen starkes temperaturabhängiges Verhalten. Mit weiter steigendem Vorwärtsbias wird die Abweichung von der Linearität der I-V-Kurven auf den Serienwiderstand der Schottky-Barrierendiode zurückgeführt, und der Zusammenhang zwischen angelegter Spannung und Strom kann als \( I={I}_s\left\{\exp \left[\frac{q\left(V-{IR}_s\right)}{nkT}\right]-1\right\} \) ausgedrückt werden, wobei V die angelegte Spannung, R_s der Serienwiderstand, T die absolute Temperatur, k die Boltzmann-Konstante, n der Idealitätsfaktor und I_s der Rückwärtssättigungsstrom ist. n und I_s können aus Steigung und Achsenabschnitt der lnI-V-Plots bestimmt werden. Für die ideale Schottky-Barrierendiode sollte der Idealitätsfaktor n gleich eins sein. Je höher n, desto größer die Abweichung vom thermischen Emissionsmodell (TE). Zusätzlich wurden gemäß der Gleichung \( {\phi}_b=\frac{kT}{q}\ln \left[\frac{AA^{\ast }{T}^2}{I_s}\right] \) die Werte von ϕ_b bei verschiedenen Temperaturen bestimmt, wie in Abb. 2b gezeigt, wobei ϕ_b die Barrierehöhe, A die Diodenfläche und A* die effektive Richards-Konstante 40,8 A cm⁻² K⁻² mit der β-Ga₂O₃-effektiven Masse m* = 0,34 m₀ ist. Mit Temperaturerhöhung von 298 auf 423 K steigt ϕ_b, während n abnimmt, was auf einen weiteren Transportmechanismus hinweist, der ebenfalls zum Stromtransport beiträgt und die Abweichung der I-V-Kennlinien vom reinen TE-Modell verursacht, was zuvor in β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden und anderen Wide-Bandgap-Bauelementen berichtet wurde. Die Barrierehöhen-Inhomogenitätsanalyse kann durch eine Gauß-Verteilung der Barrierehöhen beschrieben werden,

$$ {\phi}_b=\overline{\phi_{b0}}\left(T=0\right)-\frac{q{\sigma}_s^2}{2 kT} $$ (1)

a Vorwärts I-V-Kennlinien von Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden bei verschiedenen Temperaturen. b Temperaturabhängigkeit des Idealitätsfaktors und der Schottky-Barrierehöhe der β-Ga₂O₃-Schottky-Barrierendiode. c Plots von ϕ_ap versus q/2kT und modifizierter Richardson-Plot versus 1/kT für die β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden.

Die Werte der mittleren Barrierehöhe \( \overline{\phi_{b0}} \) und der Standardabweichung σ_s werden aus Abb. 2c als 1,55 eV bzw. 0,186 eV extrahiert. Weiterhin, unter Berücksichtigung der Barrierehöhen-Inhomogenitäten, wird der konventionelle Richardson-Plot wie folgt modifiziert:

$$ \ln \left(\frac{I_{\mathrm{s}}}{T^2}\right)-\left(\frac{q^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2}{2{k}^2{T}^2}\right)=\ln \left({AA}^{\ast}\right)-\frac{q\overline{\phi_{b0}}}{kT} $$ (2)

Wie in Abb. 2c gezeigt, ist der modifizierte \( \ln \left({I}_{\mathrm{s}}/{T}^2\right)-\left({q}^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2/2{k}^2{T}^2\right) \) versus 1/kT eine Gerade. Der Achsenabschnitt der Kurve wird verwendet, um A* von 44,7 A cm⁻² K⁻² zu erhalten, was sehr nahe am theoretischen Wert von β-Ga₂O₃ von 40,8 A cm⁻² K⁻² liegt. Daher können die Barriere-Inhomogenitäten an der Metall/Halbleiter-Grenzfläche für β-Ga₂O₃ SBD durch TE mit Gauß-Verteilung der Barriere über die SBHs erklärt werden.

Die Raumtemperatur-Rückwärts-Durchbruchmessung wurde ebenfalls mit einem Agilent B1505A Hochspannung-Halbleiter-Analysatorsystem durchgeführt, wie in Abb. 3 gezeigt. Die Durchbruchsspannung betrug 260 V, während sie 300 V betrug, als die Probe in Fluorinert™ (hergestellt von 3M) eingetaucht war, was Luftdurchbruch unter hohem Rückwärtsbias verhindert. Um die Verteilung des elektrischen Feldes zu verstehen, wurde numerische Simulation mit ATLAS-Software durchgeführt, wie in Abb. 4a, b gezeigt. Mit zunehmendem Abstand von der Grenzfläche zwischen Halbleiter und Anode auf etwa 1 µm nimmt das elektrische Feld allmählich ab. An der Position x = 4 µm beträgt das durchschnittliche elektrische Feld 3 MV/cm, berechnet aus Abb. 4c. Auch in Abb. 4d gezeigt, beträgt das maximale elektrische Feld an der Kante des Schottky-Kontakts bei Durchbruchsspannung etwa 8 MV/cm an der Position y = 1 nm, was etwa 2,7-mal dem durchschnittlichen elektrischen Feld entspricht. Wie von A. J. Green et al. und K. Zeng et al. berichtet, betrugen das Spitzenfeld und das durchschnittliche Feld der Elektrodenkante 5,3, 3,8 MV/cm bzw. 6,1, 4,4 MV/cm, und das Spitzenfeld der Mo/Ga₂O₃-Schottky-Diode ist relativ hoch. Es wird vermutet, dass die durch mechanische Exfoliation erhaltene β-Ga₂O₃-Nanomembran eine große Anzahl an hängenden Bindungen und Oberflächenzuständen besitzt, die Elektronen einfangen und Träger von Anode zu Kathode unter Rückwärtsbias entleeren. Berücksichtigt man die negative Oberflächenladung, zeigte das Simulationsergebnis, dass das elektrische Feld an der Kante des Schottky-Kontakts mit zunehmenden negativen Oberflächenladungsdichten von 0,5 × 10¹³ cm⁻² auf 3 × 10¹³ cm⁻² abnimmt. Besonders bei negativen Oberflächenladungsdichten von 3 × 10¹³ cm⁻² beträgt das Spitzenfeld an der Kante des Schottky-Kontakts etwa 5,2 MV/cm. Daher kann die Rückwärts-Durchbruchsspannung von 300 V auf der β-Ga₂O₃-Nanomembran mit N_D = 3 × 10¹⁷ cm⁻² ohne jegliche Kantenabschlussstrukturen erreicht werden. Wie in Abb. 4d gezeigt, wegen der Existenz von Grenzflächenzuständen an der X-Position unter 2 µm, können Elektronen gefangen werden und der Entladungsbereich kann sich bilden, was zum elektrischen Feld in Y-Richtung führt. Mit zunehmender Grenzflächenzustandskonzentration nimmt das elektrische Feld in Y-Richtung zu, obwohl sich das Feld in X-Richtung null annähert. So steigt das elektrische Feld an der X-Position unter 2 µm.

Rückwärts I-V-Kennlinien der β-Ga₂O₃-Proben bei Raumtemperatur jeweils in Fluorinert und Luft.

a Off-state TCAD elektrisches Feld Simulation der Schottky-Barrieredioden unter −300 V Bias. b Elektrisches Feld Simulation der in grün gestrichelter Box markierten Bereiche. Das Potential entlang der y-Achse bei x = 4 µm ist in (c) dargestellt, und das elektrische Feld an der Kante des Schottky-Kontakts reduziert sich mit verschiedenen effektiven negativen Oberflächenladungsdichten in (d).

Andererseits nimmt mit steigendem Rückwärtsbias V_re der Leckstrom I_re zu anstatt zu sättigen für |V| > 3 k_B T/q, wie in Abb. 5a gezeigt, was inkonsistent mit der TE-Theorie ist. Daher wurde die feldverstärkte thermionische Emission betrachtet, um die Abhängigkeit von I_re von V_re zu diskutieren, einschließlich Poole-Frenkel-Emission und Schottky-Emission. Bei Poole-Frenkel-Emission transportieren Elektronen vom Metall in den Halbleiter über einen gefangenen Zustand und I_re wird gegeben durch

$$ {I}_{re}\propto E\exp \left(\frac{q}{kT}\sqrt{\frac{qE}{{\pi \varepsilon}_S}}\right) $$ (3)

während bei Schottky-Emission die Elektronen genügend Energie gewinnen, um die Barriere an der Metall/Halbleiter-Grenzfläche zu überwinden und den Strom zu bilden, und I_re ausgedrückt werden kann als

$$ {I}_{re}\propto {T}^2\exp \left(\frac{q}{2 kT}\sqrt{\frac{qE}{{\pi \varepsilon}_S}}\right) $$ (4)

a Rückwärts I-V-Kennlinien von Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden bei verschiedenen Temperaturen. b Temperaturabhängigkeit von 1/C²-Kennlinien der Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Barrieredioden. Elektrische Feldabhängigkeitsanalyse des Mo/β-Ga₂O₃-Schottky-Kontakts mit verschiedenen Mechanismen. c Poole-Frenkel-Mechanismus (I/E) versus E¹/² und d Schottky-Mechanismus ln(I/T²) versus E¹/².

wobei ε_s die Permittivität von β-Ga₂O₃ (~ 10 ε₀) und E das angelegte elektrische Feld ist, berechnet durch \( E = \sqrt{\frac{2{qN}_D}{\varepsilon_S}\left(V+{V}_{bi}-\frac{k_BT}{q}\right)} \), N_D die Donatordichte von β-Ga₂O₃ und V_bi das eingebaute Potential. Wie in Abb. 5b gezeigt, können N_D und V_bi aus Steigung und Achsenabschnitt der inversen quadratischen Kapazität (1/C²) versus V_re-Plots extrahiert werden, unter Verwendung des folgenden Ausdrucks

$$ \frac{1}{C^2}=\frac{2\left({V}_{\mathrm{bi}}- kT/q-V\right)}{q{\varepsilon}_s{A}^2{N}_D} $$ (5)

Wenn die Kurve von ln(I/T²) versus E¹/² linear ist, dominiert der Schottky-Emissionsmechanismus. Und wenn der Plot von ln(I/E) versus E¹/² linear ist, dominiert die Poole-Frenkel-Emission den Rückwärtsstromtransport. Abb. 5c, d zeigen die Plots von ln(I/E) und ln(I/T²) versus E¹/². Beide Kurvensets sind linear, was nicht nur Poole-Frenkel-Emission, sondern auch Schottky-Emission anzeigt. Um den dominanten Ladungstransportmechanismus zu klären, kann die Steigung der Kurven, oder der Emissionskoeffizient, wie folgt ausgedrückt werden.

$$ S=\frac{q}{nkT}\sqrt{\frac{q}{\pi \varepsilon}} $$ (6)

wobei n = 1 für Poole-Frenkel-Emission (S_PF) und n = 2 für Schottky-Emission (S_S) ist. Die experimentellen Werte von S werden als S_m-PF und S_m-S für Poole-Frenkel- und Schottky-Emission bezeichnet, gegeben durch die Steigung der Kurven in Abb. 5c, d. Die Verhältnisse des experimentellen Wertes zum theoretischen Wert, N_PF (=S_m-PF/S_PF) und N_S (=S_m-S/S_S), sind in Abb. 6 gezeigt. Da die Werte von N_S näher an eins liegen als die von N_PF, wird der Rückwärtsstrom von der Schottky-Emission dominiert.

Relative Koeffizientenplots der Poole-Frenkel-Emission N_PF (=S_m-PF/S_PF) und Schottky-Emission N_S (=S_m-S/S_S) versus Temperatur.

Schlussfolgerungen

Wir haben die elektrischen Eigenschaften von Mo/Au-Schottky-Barrieredioden untersucht, gefertigt auf (100) β-Ga₂O₃-Film, mechanisch exfoliiert vom Sn-dotierten β-Ga₂O₃-Substrat. Basierend auf dem TE-Modell steigen das extrahierte ϕ_b und n mit steigender Temperatur, bzw. fallen. Unter Annahme der Gauß-Verteilung inhomogener Barrierehöhen wurden die mittlere Barrierehöhe von 1,55 eV und die Standardabweichung von 0,186 eV erhalten. Schließlich, gemäß den ln(I/T²) und ln(I/E) versus E¹/²-Plots, ist der Parameter N_S der Schottky-Emission nahe eins, was die Schottky-Emission als dominanten Transportmechanismus des Rückwärtsstroms illustriert. Die Durchbruchsspannung von 300 V mit Proben in Fluorinert wird in Mo/Au-Schottky-Barrieredioden mit einem durchschnittlichen elektrischen Feld von 3 MV/cm erzielt, was das große Potenzial von β-Ga₂O₃ für Leistungselektronikanwendungen anzeigt.

Abkürzungen

I-V:

Strom-Spannung

Mo:

Molybdän

RTA:

Schnelles thermisches Ausglühen

SBD:

Schottky-Barrierendiode

TE:

Thermionische Emission